Исследовано распределение магнитного поля вихревой решетки оптимально легированных тонких пленок La1,84Sr0,16CuO4

раздела из соображений непрерывности, и необходимо учитывать
эффективную глубину магнитного проникновения (λeff) . Эффективное
значение можно связать с глубиной собственного магнитного
проникновения λ соотношением
[35]
λeff = λ coth(λ/d).
(T = 50 K) и после охлаждения полем в сверхпроводящем (T = 5 K)
состоянии (показательные примеры см. в Приложении
C ):
(9)
Теоретические расчеты
[38]
показывают, что шероховатость
поверхности приводит к эффективному «мертвому слою» размером
в пару нанометров из-за изменения кривизны магнитного поля на
поверхности. К сожалению, аналогичный количественный
расчет для вихревого состояния отсутствует. Процесс распиловки и хим.
Как правило, в объеме сверхпроводящих образцов σVL(H) быстро
растет с ростом H и достигает максимума при поле Hm ,
соответствующем расстоянию между вихрями порядка глубины
магнитного проникновения λ
[34].
В сверхпроводниках с большим
параметром Гинзбурга-Ландау ожидается, что максимум σVL(H)
будет широким, а в пределе H/Hc2 1 и H> Hc1 обычно предполагается,
что σVL слабо зависит от поля
[19].
Здесь Hc1 — нижнее
сверхпроводящее критическое поле. В этом пределе и для
гексагональной вихревой решетки второй момент распределения
поля определяется выражением
Здесь φ — начальная фаза спина мюона относительно детектора
позитронов. Распределение поля p(B) гауссовой ширины σN в
нормальном состоянии обусловлено вкладом ядерных магнитных
моментов. В сверхпроводящем состоянии σ определяется сверткой
второго момента распределения z-компоненты поля, создаваемого
магнитной индукцией в вихревой решетке σVL, и вкладов
ядерного момента в сверхпроводящем состоянии:
(TF-µSR), магнитное поле прикладывается перпендикулярно
ориентации спина мюона, а поляризационная функция PTF(t) часто
может быть описана выражением
c2/(4πnie) и ξi = hv¯ Fi/(πi),
В пределе d λ это соотношение можно записать в виде
(15)
σVL(H) = σ(5K,H)2 σ(50K,H)2.
Полевая зависимость σVL(Bµ) для оптимально легированного
монокристалла La1,83Sr0,17CuO4 представлена на рис. 5. Черные квадраты
представляют объемные данные монокристалла, поскольку средняя
глубина имплантации составляла около 100 мкм при использовании
поверхностных мюоны. Вместо этого открытые красные кружки
представляют данные, измеренные близко к поверхности на глубине
около 100 нм с использованием низкоэнергетических мюонов с
кинетической энергией 21 кэВ. Сообщалось, что верхнее критическое
поле для оптимально легированного LSCO составляет µ0Hc2 60 Тл
[36].
Для объема полевая зависимость σVL может быть рассчитана в соответствии
с [1].
[33]
(вставка к рис. 5). В исследованном диапазоне полей эта модель
предсказывает примерно постоянное значение (штриховая линия на рис. 5)
σVL , что не согласуется с нашими экспериментальными результатами.
(10)
1. Монокристалл
094514-6
ФИЗИЧЕСКИЙ ОБЗОР Б 97, 094514 (2018)
Л. ХОВАЛД и соавт.
Machine Translated by Google

---

2
ФИЗИЧЕСКИЙ ОБЗОР Б 97, 094514 (2018)
ИНЖИР. 6. Температурная зависимость σVL для тонкой пленки LSCO толщиной
30 нм (синие кружки) и 40 нм (красные треугольники), выращенной на подложках
LSAO. Для сравнения, объемные значения из Ref.
[16] ,